Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschichten

Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschichten

Dissertation

zur Erlangung des Doktorgrades

der Mathematisch-Naturwissenschaftlichen Fakult¨ aten der Georg-August-Universit¨ at zu G¨ ottingen

vorgelegt von

Marco Thomas Seidel aus Kassel

G¨ ottingen 2003

Referent: Prof. Dr. J. Troe Korreferent: Prof. Dr. B. Abel

Tag der m¨undlichen Pr¨ufung: 05. Nov. 2003

Danksagung

Ganz herzlich m¨ochte ich Prof. Peter V¨ohringer f¨ur die angenehme Betreuung w¨ahrend meiner Zeit am Max-Planck-Institut f¨ur biophysikalische Chemie in der Arbeitsgruppe

”Biomolekulare und Chemische Dynamik“ danken. Mit seiner Diskussionsbereitschaft und seinem Erfahrungsschatz stand er mir stets mit Rat und Tat zur Seite, wodurch die hier vorgestellten Ergebnisse ¨uberhaupt erst m¨oglich gemacht wurden. Sehr zum Gelingen dieser Arbeit trugen auch die exzellenten Arbeitsbedingungen in seiner Abteilung bei.

Ein besonderer Dank gilt Prof. J¨urgen Troe f¨ur die ¨Ubernahme der Doktor- vaterschaft und der Betreuung von Seiten der Universit¨at. Ebenso m¨ochte ich mich f¨ur die ¨Ubernahme des Korreferates bei Prof. Bernd Abel bedanken.

Bei allen Mitgliedern der gesamten Arbeitsgruppe 072 m¨ochte ich mich f¨ur ihre vielf¨altige Hilfe bei der tagt¨aglichen Arbeit und der netten Zeit bedanken.

Jeden einzelnen aufzuf¨uhren sprengt zwar fast den Rahmen dieser Danksa- gung, ich wage es aber dennoch: Nicole Breidenassel, Helge B¨ursing, Eveline Heinemann, Jaydev Jethwa, Santi Kundu, J¨org Lindner, Donald Ouw, Raul Quiroz, Carlos Rudamas und Kathrin Winkler. Besondere Erw¨ahnung verdient Helge, mit dem ich in den ersten eineinviertel Jahren Labortisch, B¨uro und damit auch sehr viel Zeit teilte. Ein herzlicher Dank geb¨uhrt weiterhin Evi, der ”Guten Seele“ der Abteilung, dem

”wandelnden Elektrowarenfachgesch¨aft“

namens Jay und nat¨urlich Kathrin, die sich in den letzten Jahren nicht nur meine wissenschaftlichen Problemchen anh¨oren mußte.

In diesem Zusammenhang m¨ochte ich auch die Jungs und M¨adels von der Uni erw¨ahnen, mit denen ich bevorzugt dann den wissenschaftlichen Austausch suchte, wenn ich nicht sonderlich erpicht darauf war, den Faßberg empor zu radeln (was seltsamerweise meist bei Regen der Fall war). Hervorzuheben ist dabei meine Ex-Heimat, namentlich Christian Grimm, Matthias Kling, Tobias Steinel und Jochen Zerbs (obwohl der ja erst sp¨ater dazu kam), die mir in solchen Stunden bereitwillig Asyl und Kaffee gew¨ahrten, bis ich (oder der Bus) die n¨otige Energie aufbringen konnte.

Kling, Peter Kutne, J¨org Lindner, Hendrik Nahler, Kathrin Winkler und Jochen Zerbs verdient gemacht. Ich denke, die meisten Felert¨aufel konnten erfolgreich in die Flucht geschlagen werden. Dem L^ATEX-Lehrmeister J¨org Hahn und seinem Gesellen Christian Grimm sei nat¨urlich auch f¨ur das

”Sch¨onmachen“ der Arbeit gedankt.

Bei Heiko Seeger und der Arbeitsgruppe von Prof. Thomas Heimburg m¨ochte ich mich f¨ur die Durchf¨uhrung der kalorimetrischen Messungen bedanken. Ebenso gilt mein Dank Gerhard Busse f¨ur die Einf¨uhrung am Fluoreszenzspektrometer.

Stellvertretend f¨ur alle Mitarbeiter der Werkst¨atten des MPI’s m¨ochte ich Manfred Schmidt und Bernd Wallmann f¨ur ihre ausgezeichnete und z¨ugige Arbeit danken. Besondere Erw¨ahnung verdient die optische Werkstatt unter der Leitung von Wolfgang Sauermann, die eine wertvolle Hilfe in allen optischen Fragestellungen war. Ewig in Erinnerung wird mir der Ratschlag bleiben, daß ein dreckiger Spiegel immer noch besser ist, als ein schlecht geputzter. Das soll aber nicht heißen, daß ich nie geputzt h¨atte. . . !

Entscheidend am Fortgang der vorliegenden Arbeit war auch die

”Kantine am MPI“ beteiligt. Sie hat mich stets auf den Boden der kulinarischen Tatsachen geholt und mir so bewußt gemacht, daß es wichtigere Dinge als physikalische Chemie im Leben gibt. . .

. . . womit ich schlußendlich zu meinen Freunden und meiner Familie kom- me, denen ich ganz herzlich f¨ur die Unterst¨utzung w¨ahrend meiner Studienzeit, der Promotion und dar¨uberhinaus danken m¨ochte.

Inhaltsverzeichnis

Zusammenfassung 1

1 Einleitung 3

2 Solvatationsdynamik 7

2.1 Prinzip der Solvatation . . . 7

2.2 Zeitabh¨angiger Fluoreszenz Stokes-Shift . . . 10

2.3 Photon-Echo-Spektroskopie . . . 12

2.3.1 Vier-Wellen-Mischprozesse . . . 13

2.3.2 3-Puls Photon-Echo Peakshift . . . 17

2.3.3 Transient-Grating-Spektroskopie . . . 19

3 Biologische Modellsysteme 21 3.1 Wasser . . . 22

3.2 Mizellen . . . 25

3.2.1 Struktur . . . 25

3.2.2 Solvatationsdynamik . . . 25

3.3 Inverse Mizellen . . . 28

3.3.1 Struktur . . . 28

3.3.2 Solvatationsdynamik . . . 31

3.3.3 MD-Simulationen . . . 34

3.4 Lipid-Vesikel . . . 35

3.4.1 Phospholipide . . . 35

3.4.2 Vesikel . . . 36

3.4.3 Polymorphismus . . . 37

3.4.4 Solvatationsdynamik . . . 39

3.4.5 MD-Simulationen . . . 42

3.5 Farbstoffe . . . 43

3.5.1 Laurdan . . . 43

3.5.2 HIDCI . . . 46

4 Experimentelle Techniken 47 4.1 Station¨are Meßmethoden . . . 47

4.1.1 Absorptionsspektroskopie . . . 47

4.1.2 Emissions- und Anregungsspektroskopie . . . 48

4.1.3 Dynamische Differentialkalorimetrie . . . 48

4.2 Zeitkorreliertes Einzelphotonenz¨ahlen . . . 48

4.2.1 Experimenteller Aufbau . . . 49

4.2.2 Charakterisierung des Meßsystems . . . 51

4.2.3 Meßprozedur . . . 52

4.3 Laser f¨ur Ultrakurzzeit-Untersuchungen . . . 53

4.4 Fluoreszenzkonversionsspektroskopie . . . 56

4.4.1 Prinzip der Fluoreszenzkonversionsspektroskopie . . . 56

4.4.2 Experimenteller Aufbau . . . 61

4.4.3 Charakterisierung des Meßsystems . . . 63

4.4.4 Meßprozedur . . . 64

4.5 Photon-Echo-Spektroskopie . . . 66

4.5.1 Nichtkollinearer Optisch-Parametrischer Verst¨arker . . . . 67

4.5.2 Prinzip der Photon-Echo-Spektroskopie . . . 70

4.5.3 Experimenteller Aufbau . . . 71

4.5.4 Meßprozedur . . . 73

INHALTSVERZEICHNIS vii

4.6 Verwendete Chemikalien und Probenpr¨aparation . . . 76

4.6.1 Pr¨aparation der Lipid-Vesikel . . . 77

4.6.2 Pr¨aparation der Inversen Mizellen . . . 78

5 Lipid-Vesikel 79 5.1 Untersuchungen an Laurdan . . . 80

5.2 Untersuchungen an Lipid-Vesikeln . . . 83

5.2.1 Kalorimetrische Ergebnisse . . . 84

5.2.2 Spektroskopische Eigenschaften der reinen Membran . . . 86

5.2.3 Spektroskopische Eigenschaften der markierten Membran . 87 5.3 Anisotropieeigenschaften . . . 92

5.4 Solvatationsdynamik . . . 97

5.4.1 Zeitaufgel¨oste Fluoreszenzspektren . . . 97

5.4.2 Solvatation an der Lipidmembran/Wasser-Grenzschicht . . 107

5.4.3 Ultraschnelle Solvatation . . . 117

5.5 Diskussion der Solvatationsdynamik . . . 121

5.6 Res¨umee - Lipid-Vesikel . . . 129

6 Inverse Mizellen 131 6.1 Station¨are Eigenschaften inverser Mizellen . . . 131

6.1.1 Charakterisierung inverser Mizellen . . . 131

6.1.2 Station¨are spektroskopische Eigenschaften . . . 134

6.2 Solvatationsdynamik in Wasser . . . 136

6.3 Solvatationsdynamik in inversen Mizellen . . . 142

6.4 Schwingungsdynamik . . . 149

6.5 Res¨umee - Inverse Mizellen . . . 153

7 Ausblick 155

Literaturverzeichnis 159

Abbildungsverzeichnis 175

Tabellenverzeichnis 179

Lebenslauf 181

Zusammenfassung

Die vorliegende Arbeit befaßt sich mit der ultraschnellen Solvatationsdynamik an Grenzschichten ausgesuchter biologischer Modellsysteme.

Als ein Modell f¨ur biologische Membranen dient eine synthetische Phospholipid- membran/Wasser-Grenzschicht in unilamellaren Vesikeln. Zur Bestimmung der Solvatationsdynamik an solchen Grenzschichten wird der zeitabh¨angige Fluores- zenz Stokes-Shift der Farbstoffsonde Laurdan nach instantaner elektronischer An- regung herangezogen. Dieser Farbstoff ist nicht-kovalent in der Membran veran- kert und in der Region der Lipid-Kopfgruppen lokalisiert.

Mit der Methode des zeitkorrelierten Einzelphotonenz¨ahlens (TCSPC) wurden die in dieser Membranumgebung stattfindenden strukturellen Relaxationen auf einer Nanosekunden-Zeitskala charakterisiert, wobei insbesondere der in Lipid- membranen auftretende Polymorphismus mit Hilfe temperaturabh¨angiger Stu- dien untersucht wurde. Dabei zeigte sich, daß die Solvatation in heterogenen Umgebungen im Vergleich zu reinen Fl¨ussigkeiten signifikant verlangsamt ist.

Insbesondere der Hauptphasen¨ubergang, der mit einem Schmelzen der hydro- phoben Kettenregion der Membranen einhergeht, hat dabei einen erheblichen Einfluß auf die beobachteten Dynamiken. Durch einen Vergleich mit zeitaufge- l¨osten Anisotropiemessungen konnte gezeigt werden, daß die Solvatation auf einer Nanosekunden-Zeitskala vorrangig durch diffusive Bewegungen des Chromophors in der eingeschr¨ankten Lipidmembranumgebung bestimmt ist.

Die TCSPC-Technik erlaubt aufgrund ihrer limitierten Zeitaufl¨osung, nur die langsameren Komponenten der Solvatationsdynamik an der Grenzschicht zu er- fassen. Im Rahmen dieser Arbeit wurde daher ein Fluoreszenzkonversionsexperi- ment aufgebaut, welches Untersuchungen bis in den sub-Pikosekundenbereich (∼500 fs) erm¨oglicht und erstmals zur Bestimmung der ultraschnellen Solvata- tion in vesikul¨aren Umgebungen herangezogen wurde. Es zeigte sich, daß auf die- sen Zeitskalen ultraschnelle Komponenten eine Rolle spielen, die vermutlich der Solvatation durch Wassermolek¨ule im Bereich der Lipidkopfgruppen zuzuordnen sind. Dabei ist die Dynamik im Vergleich zu reinem Wasser jedoch um etwa einen Faktor 3 verlangsamt. Es wurde weiterhin festgestellt, daß ein Großteil der Dyna-

miken noch innerhalb der Zeitaufl¨osung des Fluoreszenzkonversionsexperimentes stattfindet und sich damit der Beobachtung durch die hier angewendeten Tech- niken entzieht.

Als zweites Modellsystem werden in dieser Arbeit inverse Mizellen betrachtet, welche sich hervorragend zum systematischen Studium eingeschr¨ankter Wasser- umgebungen eignen, da sich der Grad der Einschr¨ankung ¨uber die Gr¨oße des in diesen inversen Mizellen eingeschlossenen Wassernanotr¨opfchens variieren l¨aßt.

Die Solvatationsdynamik wurde dabei mittels eines selektiv im Wassereinschluß der inversen Mizellen gel¨osten Indocarbocyanin-Farbstoffes bestimmt.

Als experimentelle Technik kam in diesen Systemen erstmals die Photon-Echo- Spektroskopie zum Einsatz, die die Bestimmung ultraschneller Zeitkomponenten auf einer Femtosekunden-Zeitskala erm¨oglicht. Um die im Wassernanotr¨opfchen auftretenden Dynamiken einordnen zu k¨onnen, wurden komplement¨are Unter- suchungen desselben Chromophors in der reinen Wasserphase durchgef¨uhrt. Die Solvatationsdynamik in reinem Wasser weist im Wesentlichen zwei charakteri- stische Zeitskalen auf. Die Komponente um 1 ps ist ¨uberged¨ampften, kollektiven Translationsmoden des reinen Wassers zuzuschreiben, w¨ahrend die Komponente um 10 ps aus der Solvatation durch diffusive Reorientierungsdynamik der Wasser- molek¨ule resultiert.

Das Einbringen des Chromophors in das Wassernanotr¨opfchen inverser Mizel- len verursacht keine ausgepr¨agte Ver¨anderung der Solvatationsdynamik, d. h. die f¨ur reines Wasser charakteristischen strukturellen Relaxationsmoden bestimmen auch weiterhin die Solvatation innerhalb des Wassereinschlusses inverser Mizellen.

Die Erh¨ohung des Einschr¨ankungsgrades durch eine Verringerung der Mizellen- gr¨oße zeigt dabei einen ¨uberraschend geringen Effekt auf die zugrundeliegen- den Dynamiken der Solvatation. Dieses experimentelle Ergebnis steht jedoch im Einklang mit Vorhersagen aus neueren molekulardynamischen Simulationen von Faeder und Ladanyi.

Die Ergebnisse der durchgef¨uhrten Studien lassen darauf schließen, daß in heterogenen, eingeschr¨ankten Umgebungen langsame strukturelle Relaxations- mechanismen auf einer Nanosekunden-Zeitskala eine Rolle spielen, die in reinem Wasser nicht beobachtet werden. An einem Modellsystem f¨ur biologische Memb- ranen konnte gezeigt werden, daß f¨ur diese Komponenten die eingeschr¨ankte Ei- gendynamik des Chromophors verantwortlich ist. Dar¨uberhinaus wird die Sol- vatation durch ultraschnelle Zeitkomponenten auf einer Pikosekunden-Zeitskala dominiert, welche aus der Dynamik des Wassers resultiert. W¨ahrend diese im Falle der inversen Mizellen f¨ur das reine L¨osungsmittel charakteristisch sind, erscheinen sie in Lipidumgebungen deutlich verlangsamt, was auf eine stark eingeschr¨ankte Wasserumgebung in der Membran schließen l¨aßt.

Kapitel 1 Einleitung

Chemische Reaktionen in kondensierter Phase sind aufgrund ihrer unbestreit- baren Relevanz in Natur und Technik von besonderem Interesse. Da eine gr¨oßt- m¨ogliche Kontrolle ¨uber chemische Reaktionen eines der grundlegenden Ziele der Naturwissenschaften darstellt, ist es unabdingbar, die in Fl¨ussigkeiten ab- laufenden Prozesse im Detail zu verstehen. Weil sich die relevanten Zeitskalen der Dynamik in fl¨ussiger Phase allerdings bis hin zu wenigen Femtosekunden erstrecken, waren es zun¨achst experimentelle Beschr¨ankungen, die das eingehen- de Studium der dort stattfindenden Vorg¨ange limitierten. Mit der Entwicklung ultraschneller, gepulster Laser war aber schließlich die M¨oglichkeit gegeben, auch die schnellsten Elementarprozesse in Fl¨ussigkeiten zu untersuchen. Seitdem hat das Studium der Dynamik chemischer Prozesse eine wissenschaftliche Revolution erfahren, was nicht zuletzt mit der Vergabe des Nobelpreises 1999 auf dem Gebiet der Femtosekundenspektroskopie zum Ausdruck kommt [1]. Heutzutage existiert durch den rasanten experimentellen Fortschritt in Verbindung mit einer Vielzahl theoretischer Modellvorstellungen ein weitreichendes Verst¨andnis der in reinen Fl¨ussigkeiten stattfindenden Vorg¨ange [2,3].

Der Wissensstand bez¨uglich der ultraschnellen Dynamiken ¨andert sich jedoch dramatisch beim ¨Ubergang von reinen Fl¨ussigkeiten auf heterogene bzw. mikro- heterogene Systeme, wie sie insbesondere in der Biologie angetroffen werden. Als Beispiel seien hier die in biologischen Organismen vorliegenden Membranen oder auch die als Enzyme fungierenden Proteine genannt. Aber auch in der klassischen Chemie sind solche Systeme von Interesse, beispielsweise in der heterogenen Ka- talyse. Wie unterschiedlich die genannten Strukturen auch sein m¨ogen, an den Grenzschichten solcher Systeme wird stets eine Ver¨anderung der unmittelbaren L¨osungsmittelumgebung beobachtet. Viele biochemische Prozesse in der Natur finden in solch eingeschr¨ankten w¨aßrigen Umgebungen statt, wodurch sich im Gegensatz zur reinen Wasserphase stark unterschiedliche physikochemische Be- dingungen z. B. bez¨uglich Polarit¨at, Viskosit¨at oder pH-Wert ergeben. Es wird

vermutet, daß bestimmte Prozesse in der Natur ¨uberhaupt erst durch solche Mo- difikationen der Umgebung ablaufen k¨onnen. Beispielsweise wird an Grenzschich- ten zwischen Wasser und Lipidmembranen das starre Wasserstoffbr¨uckennetzwerk des reinen Wassers signifikant gest¨ort, was den Transport von Ionen und Mole- k¨ulen durch die Membran ¨uber sogenannte Ionenkan¨ale vermutlich erst m¨oglich macht. Das Wasser in diesen eingeschr¨ankten Systemen weist infolgedessen eine stark modifizierte Dynamik im Vergleich zur reinen Wasserphase auf.

Dabei steht das Studium der ultraschnellen Dynamiken in heterogenen Systemen im Gegensatz zu den reinen Fl¨ussigkeiten erst am Anfang. Trotz der offensicht- lichen Relevanz dieser Umgebungen bietet sich hier ein bislang nur wenig betrete- nes Forschungsfeld, das einen interessanten Einblick in die ablaufenden Prozesse auf molekularer Ebene erm¨oglicht. Ziel der vorliegenden Dissertation ist es da- her, w¨aßrige Grenzschichten an ausgew¨ahlten biologischen Modellsystemen auf ihre ultraschnelle Solvatationsdynamik hin zu untersuchen, um grundlegende Er- kenntnisse ¨uber diese elementaren Vorg¨ange in der Natur zu gewinnen.

Wahl der Methoden und Modellsysteme

Membranen stellen aufgrund ihrer biologischen Relevanz eines der wichtigsten Strukturelemente in der Biologie dar. Sie dienen nicht nur als Abgrenzung von Zellen und Zellorganellen, sondern stellen dar¨uberhinaus auch eine Matrix f¨ur eine Vielzahl von Proteinen dar, die entscheidend f¨ur das Funktionieren biologischer Systeme verantwortlich sind [4,5,6].

Als einfaches Modellsystem f¨ur biologische Membranen werden daher in der vorliegenden Arbeit synthetische Lipidmembran/Wasser-Grenzschichten in uni- lamellaren Vesikeln gew¨ahlt. Die Vesikel bestehen aus definierten Doppelschichten eines Phosphatidylphosphocholins (DMPC) und eignen sich hervorragend zum systematischen Studium der Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschich- ten. Die Membran wird mit dem Fluoreszenzfarbstoff Laurdan markiert, der auf- grund seiner langen aliphatischen Kette nicht-kovalent in der Membran veran- kert und dessen Chromophor selektiv an der Grenzschicht lokalisiert ist. Solche Fluoreszenzmarker eignen sich daher als Sonde f¨ur die Strukturrelaxations- bzw.

Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschichten. Zur Untersuchung der zu- grundeliegenden Dynamiken wird vorrangig der zeitabh¨angige Stokes-Shift der durch einen ultrakurzen Laserpuls initiierten Fluoreszenz herangezogen. Deswei- teren werden die Anisotropieeigenschaften an der Grenzschicht eingehend unter- sucht. Dazu werden eine Reihe von frequenzaufgel¨osten (station¨are Absorptions- und Emissionsspektroskopie) und zeitaufgel¨osten fluoreszenzspektroskopischen Methoden (Zeitkorreliertes Einzelphotonenz¨ahlen und Fluoreszenzkonversions- spektroskopie) durchgef¨uhrt. Mit Hilfe dieser Techniken ist es m¨oglich, die Dyna- mik der Solvatation ¨uber ein extrem weites Zeitfenster vom Nanosekundenbereich

1. EINLEITUNG 5 bis in den sub-Pikosekundenbereich zu charakterisieren. Dar¨uberhinaus werden temperaturabh¨angige Studien der Dynamiken an der Lipidmembran/Wasser- Grenzschicht durchgef¨uhrt, wobei deutliche Ver¨anderungen der Solvatations- dynamik beim ¨Ubergang zwischen verschiedenen thermodynamischen Phasen der Membran (Polymorphismus) beobachtet werden.

Als ein zweites Modellsystem zum Studium ultraschneller Prozesse in einge- schr¨ankten Umgebungen werden sogenannte inverse Mizellen gew¨ahlt [7,8]. Es handelt sich dabei um Wassernanotr¨opfchen, die in einer organischen Phase mit Hilfe von Detergentien emulgiert sind. Das eingeschlossene Wasser der inversen Mizellen unterscheidet sich erheblich von reinem Wasser und eignet sich als ide- ales Modellsystem eingeschr¨ankter Wasserumgebungen, da sich der Grad der Ein- schr¨ankung einfach ¨uber die Gr¨oße des untersuchten Wassereinschlusses variieren l¨aßt. Solche Strukturen werden in der Natur beispielsweise bei der Fusion von Membranen angetroffen, sie haben aber auch außerordentliche Bedeutung in der chemischen Katalyse oder der Synthese neuartiger Materialien. Das Innere in- verser Mizellen wird daher auch als

”Mikroreaktor“ bezeichnet. Dar¨uberhinaus werden sie als vielversprechende

”Transportsysteme“ von Pharmazeutika gehan- delt. Die praktischen Einsatzm¨oglichkeiten sind extrem vielf¨altig [7,8,9].

In der vorliegenden Arbeit wird repr¨asentativ das tern¨are System Isooktan/

AOT/Wasser untersucht. Als Sonde f¨ur die ultraschnelle Solvatation kommt der Farbstoff HIDCI zum Einsatz, der sich selektiv in der Wasserphase der inversen Mizellen l¨ost. Um den Einfluß des Einschr¨ankungsgrades besser zu verstehen, wer- den unterschiedlich große Wassereinschl¨usse betrachtet. Die Solvatationsdynamik in den Wassernanotr¨opfchen inverser Mizellen wird hier erstmals mit Methoden der Photon-Echo-Spektroskopie untersucht. Das durchgef¨uhrte 3-Puls Photon- Echo Peakshift Experiment erlaubt es, auch die ultraschnellen Zeitkomponenten der Wasserdynamik aufzul¨osen. Um die beobachteten Prozesse in den inversen Mizellen einordnen zu k¨onnen, werden zum Vergleich analoge Messungen an rei- nem Wasser durchgef¨uhrt. Erg¨anzend zu den Untersuchungen zur Solvatations- dynamik werden Transient-Grating-Messungen durchgef¨uhrt, um die Schwin- gungsstruktur des Chromophors innerhalb des Wassernanotr¨opfchens zu studie- ren.

Gliederung

Die vorliegende Arbeit gliedert sich wie folgt:

• In Kapitel 2 sollen die grundlegenden Prinzipien zur dynamischen Solvata- tion in Fl¨ussigkeiten vorgestellt werden. Dabei wird insbesondere auf Me- thoden zur Bestimmung der Dynamiken auf ultrakurzen Zeitskalen einge- gangen. Es handelt sich dabei um den zeitabh¨angigen Fluoreszenz Stokes- Shift (TDFSS) und den 3-Puls Photon-Echo Peakshift (3PEPS).

• Kapitel 3 befaßt sich mit den in dieser Arbeit untersuchten biologischen Modellsystemen, d. h. insbesondere den inversen Mizellen und den Lipid- Vesikeln. Dabei wird einerseits auf deren Struktur und andererseits auf fr¨u- here Untersuchungen zur Solvatationsdynamik an solchen Systemen einge- gangen.

• Die experimentellen Techniken zur Durchf¨uhrung der Untersuchungen zur Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschichten werden in Kapitel 4 eingehend beschrieben. Die Schwerpunkte liegen dabei auf dem zeitkorre- lierten Einzelphotonenz¨ahlexperiment, dem neu aufgebauten Fluoreszenz- konversionsexperiment und dem Photon-Echo-Experiment.

• Kapitel 5 widmet sich den Untersuchungen an Lipid-Vesikeln mit Beto- nung auf der Solvatation an Lipidmembran/Wasser-Grenzschichten. Dabei kamen verschiedene Methoden zur Bestimmung des zeitabh¨angigen Stokes- Shifts zur Anwendung. Die experimentellen Ergebnisse und deren Auswer- tung werden ausf¨uhrlich pr¨asentiert, woran sich eine eingehende Diskussion der erhaltenen Erkenntnisse anschließt.

• Dem Modellsystem der inversen Mizellen wendet sich schließlich Kapitel 6 zu. Die ultraschnelle Solvatationsdynamik in den Wassernanotr¨opfchen der inversen Mizellen im Vergleich zur Dynamik in reinem Wasser wurde hier mit Hilfe des Photon-Echo-Experimentes untersucht. Wieder werden die Ergebnisse sowie deren Auswertung dargestellt, woran sich eine ausf¨uhrliche Diskussion anschließt.

• Das abschließende Kapitel7gibt einen kurzen Ausblick auf zuk¨unftige Stu- dien zur Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschichten.

Kapitel 2

Solvatationsdynamik

In diesem Kapitel werden die grundlegenden Prinzipien zur dynamischen Solva- tation in Fl¨ussigkeiten (Kapitel 2.1) und Methoden zu deren Bestimmung vor- gestellt. Auf den bei der Solvatation auftretenden dynamischen Stokes-Shift und der damit verbundenen SolvatationskorrelationsfunktionS(t) wird in Kapitel 2.2 eingegangen. S(t) stellt die zentrale Gr¨oße der Solvatationsdynamik im ange- regten Zustand dar und wird in zeitaufgel¨osten Fluoreszenzmeßmethoden wie dem zeitkorrelierten Einzelphotonenz¨ahlen und der Fluoreszenzaufkonvertierung bestimmt.

Ein anderer Ansatz zum Studium der Solvatation ergibt sich aus der Beobach- tung der Korrelationsfunktion M(t) der Gleichgewichtsfluktuationen der elekt- ronischen Energiel¨ucke, welche die zugrundeliegenden Dynamiken ¨uber Linien- verbreiterungsmechanismen im betrachteten System liefert. Das 3-Puls Photon- Echo Peakshift Experiment (3PEPS) stellt die entsprechende Meßtechnik dar und wird in Kapitel2.3 eingehend beschrieben.

Beide in diesem Kapitel beschriebenen Techniken wurden in der vorliegenden Arbeit zur Bestimmung der Solvatationsdynamik an ausgesuchten biologischen Grenzschichten genutzt.

2.1 Prinzip der Solvatation

Chemische Reaktionen zeichnen sich durch das Brechen und Bilden von chemisch- en Bindungen aus, was mit einer Ver¨anderung der elektronischen Strukturen der reagierenden Spezies w¨ahrend der Reaktion einhergeht. Gegen¨uber Reaktionen in der Gasphase hat in kondensierter Phase das L¨osungsmittel einen erheblichen Einfluß auf die ver¨anderten elektronischen Strukturen im Verlauf der Reaktion.

Um ein vollst¨andiges Verst¨andnis chemischer Reaktionen zu erhalten, ist es daher

unumg¨anglich, den Einfluß des L¨osungsmittels im Detail zu verstehen. Das Studi- um des L¨osungsmittelbeitrags gestaltet sich in der Praxis allerdings als schwierig, da sich Beitr¨age der eigentlichen Reaktion und der reinen Solvatation durch das L¨osungsmittel ¨uberlagern. Daher werden nicht-reaktive Spezies zum Studium der Solvatation herangezogen, wobei vorausgesetzt werden muß, daß die ¨Anderung des Systems durch die eingebrachte Substanz klein bleibt und die zugrundelie- gende Dynamik nur unwesentlich beeinflußt wird. ¨Ublicherweise werden dazu or- ganische Farbstoffmolek¨ule als sogenannte Farbstoffsonden verwendet.

Molek¨ule in fl¨ussiger Phase befinden sich in st¨andiger Bewegung und wei- sen eine charakteristische zeitliche und r¨aumliche Dynamik auf. In Abwesen- heit ¨außerer St¨orungen befindet sich ein gel¨oster Farbstoff daher in einem de- finierten dynamischen Gleichgewichtszustand mit dem L¨osungsmittel, welcher durch die L¨osungsmittel-L¨osungsmittel-Wechselwirkungen und zus¨atzlich durch die L¨osungsmittel-Farbstoff-Wechselwirkungen bestimmt ist. Die Dynamik der Fl¨ussigkeit in diesem Gleichgewichtszustand ist von grundlegendem Interesse und kann mittels der 3-Puls Photon-Echo Peakshift Spektroskopie bestimmt werden (siehe dazu Kapitel 2.3).

Das Studium der Solvatationsdynamik ist weiterhin ¨uber den angeregten Zustand des eingebrachten Farbstoffes m¨oglich. Im Gegensatz zur Gleichgewichtsdynamik des L¨osungsmittels im Grundzustand, beschreibt die Solvatation im angeregten Zustand die zeitabh¨angige Relaxation der L¨osungsmittelmolek¨ule aufgrund einer instantanen ¨Anderung des elektronischen Zustandes und ist daher auch in einen Zusammenhang mit den sich ¨andernden elektronischen Strukturen bei einer che- mischen Reaktion zu bringen. Durch die instantane Anregung der Farbstoffsonde befinden sich die L¨osungsmittelmolek¨ule, welche zuvor im Gleichgewicht mit der gel¨osten Spezies im Grundzustand vorlagen, in einem Nichtgleichgewichtszustand.

Infolgedessen ver¨andern sie daher ihre Position und/oder Orientierungen, um in ein erneutes Gleichgewicht mit dem neu erzeugten Zustand zu gelangen.

Die ¨Anderung der elektronischen Dichteverteilung im angeregten Zustand in po- laren Fl¨ussigkeiten wird in der Mehrzahl der bisher ver¨offentlichten Arbeiten zur Solvatationsdynamik als das Schalten eines Dipolmomentes des verwendeten Farbstoffes bei elektronischer Anregung verstanden. Im Grundzustand besitzt der Farbstoff nur ein geringes bzw. kein Dipolmoment und befindet sich im Gleich- gewicht mit seiner Umgebung. Bei elektronischer Anregung wird dieses in seiner Gr¨oße bzw. seiner Ausrichtung ver¨andert, wodurch es zu einer entsprechenden Stabilisierung des ver¨anderten Dipols durch das L¨osungsmittel kommt (siehe Ab- bildung 2.1). Diese Art der Solvatation wird als polare bzw. dipolare Solvatation bezeichnet und ist sowohl experimentell als auch theoretisch eingehend untersucht worden [3,10,11,12,13]. Dar¨uberhinaus gibt es aber auch noch weitere Modell- vorstellungen, welche z. B. die Solvatation in unpolaren Medien beschreiben. Als Beispiel sei hier das viskoelastische Modell von Mark Berg angef¨uhrt, welches die Dynamik der Solvatation mit mechanischen Eigenschaften des Systems be-

2.1. PRINZIP DER SOLVATATION 9

Abbildung 2.1:Erzeugung und Solvatation eines Dipoles in einem dipolaren L¨o- sungsmittel in schematischer Darstellung.

schreibt [14,15,16]. Eine elektronische Anregung f¨uhrt neben einer eventuellen Anderung des Dipolmomentes auch zu einer ¨¨ Anderung der Form und/oder Gr¨oße des Farbstoffmolek¨uls. Der auf diese Weise erzeugte Nichtgleichgewichtszustand gibt wiederum Anlaß zur Reorganisation der L¨osungsmittelmolek¨ule. W¨ahrend dieser Effekt in polaren Fl¨ussigkeiten meist vernachl¨assigbar ist, kann er in un- polaren Fl¨ussigkeiten bestimmend sein. Einen umfassenden ¨Uberblick ¨uber die Mechanismen und Theorien der Solvatation in polaren und unpolaren Umgebun- gen geben Bagchi und Biswas [3].

Beim Studium der Solvatationsdynamik sind eine Vielzahl unterschiedlicher Fragestellungen von Interesse. Insbesondere stellt sich die Frage, auf welchen Zeitskalen die Solvatation stattfindet und wie ihr zeitlicher Verlauf beschrieben werden kann. Weiterhin gilt es, die molekularen Mechanismen zu ergr¨unden, die dem beobachteten Solvatationsverlauf zugrunde liegen und den Einfluß ¨außerer Parameter zu bestimmen.

Zur Kl¨arung dieser Fragestellung sind eine Vielzahl unterschiedlichster Modelle propagiert worden. Die einfachsten Ans¨atze behandeln das L¨osungsmittel als rei- nes Dielektrikum, das durch die makroskopische Gr¨oße der Dielektrizit¨atskonstan- ten beschrieben wird. Molekulare Eigenschaften des L¨osungsmittels werden bei diesen Beschreibungen außer Acht gelassen. Eine Behandlung dieser Theorien bie- tet beispielsweise Fr¨ohlich [17]. Diese einfachen Kontinuumsmodelle sind jedoch nicht in der Lage die komplizierten Vorg¨ange der Solvatation in komplexeren Sy- stemen, wie z. B. Wasser, ausreichend zu beschreiben. In solchen F¨allen muß auf die molekularen Eigenheiten der L¨osungsmittelmolek¨ule eingegangen werden. So werden f¨ur die m¨oglichen Freiheitsgrade der an der Solvatation beteiligten Mole- k¨ule beispielsweise Rotationen, Librationen und Translationen herangezogen. Im mechanistischen Bild der Brown’schen Oszillatoren wird eine Fl¨ussigkeit als ein System stark gekoppelter ged¨ampfter harmonischer Oszillatoren beschrieben, die durch ihren Ort und ihre Auslenkung charakterisiert sind. Dieses Modell hat sich bei der Beschreibung komplizierter Systeme als ¨außerst aussagekr¨aftig erwiesen und wird von Mukamel ausf¨uhrlich behandelt [18].

2.2 Zeitabh¨ angiger Fluoreszenz Stokes-Shift

Die am weitesten angewandte und am leichtesten interpretierbare Technik zur Un- tersuchung der Solvatationsdynamik ist die Messung des zeitabh¨angigen Fluores- zenz Stokes-Shifts (TDFSS, Time-Dependent Fluorescence Stokes-Shift). Die TDFSS-Technik mißt eine zeitabh¨angige Verschiebung des Emissionsspektrums, die durch die Relaxation des Systems nach elektronischer Anregung hervorgerufen wird [2,19,20,21,22,23,24,25,26].

Die zeitliche Entwicklung nach elektronischer Anregung eines Ensembles von Chromophoren l¨aßt sich vereinfacht in einem Zwei-Niveau-System beschreiben.

In L¨osung muß zus¨atzlich zum systemeigenen Hamilton-Operator dieses Ensem- bles die Kopplung an das L¨osungsmittelbad ber¨ucksichtigt werden. Diesem Um- stand wird Rechnung getragen, indem die System-Bad-Wechselwirkungsenergien des Zwei-Niveau-Systems mit elektronischen Grundzustand |gi und angeregtem Zustand |ei in Abh¨angigkeit einer verallgemeinerten L¨osungsmittelkoordinate q dargestellt werden (siehe Abbildung 2.2 links). Dabei umfaßt die verallgemei- nerte Koordinate q s¨amtliche molekularen Freiheitsgrade des Bades, die an die Ubergangsdipolmomente der betrachteten Chromophore koppeln. Vor elektro-¨

Abbildung 2.2: Prinzip der Beobachtung der Solvatationsdynamik ¨uber den dynamischen Stokes-Shift. Links: Anregung einer Population vom Grundzu- stand in den angeregten Zustand f¨uhrt zur Solvatation auf den System-Bad- Wechselwirkungspotentialen im angeregten Zustand, was direkt ¨uber die zeit- abh¨angige Energie¨anderung der Fluoreszenzspektren beobachtet werden kann;

Rechts: Zeitabh¨angige Fluoreszenzspektren, die die Rotverschiebung der Emissi- on bis zur vollst¨andigen Relaxation des Systems bei t=∞ demonstrieren.

2.2. ZEITABH ¨ANGIGER FLUORESZENZ STOKES-SHIFT 11 nischer Anregung befindet sich das Ensemble im thermischen Gleichgewicht mit seiner Umgebung, was als Gaußverteilung auf der Parabel der freien System- Bad-Wechselwirkungsenergie im Grundzustand |gi dargestellt ist (siehe Abbil- dung 2.2 links). Durch Anregung mit einem ultrakurzen Laserpuls der Energie hνwird gem¨aß der Born-Oppenheimer-N¨aherung derjenige Teil dieser Verteilung, dessen Energien in Resonanz mit dem Spektrum des Laserpulses stehen, in den angeregten Zustand |ei uberf¨¨ uhrt. Die neu erzeugte Verteilung wird durch eine Gaußfunktion auf der Kurve der freien Energie im angeregten Zustand dargestellt (siehe Abbildung 2.2 links). Sie repr¨asentiert einen Nichtgleichgewichtszustand im angeregten Zustand aufgrund der relativen Verschiebung der System-Bad- Wechselwirkungspotentiale zueinander. Unter der Voraussetzung, daß das System w¨ahrend der elektronischen Anregung, d. h. im Zeitbereich der Pulsdauer, nicht relaxiert, wird das Emissionsspektrum der angeregten Spezies zu diesem Zeit- punkt identisch zum Spektrum des Anregungspulses sein und liegt bei ∆E(t= 0), der Energiel¨ucke zwischen Grund- und angeregtem Zustand zum Zeitpunkt Null.

Die nun stattfindende Reorganisierung des L¨osungsmittels um das angeregte Sy- stem f¨uhrt zu einer Stabilisierung im angeregten Zustand, was mit einer Verschie- bung und Verbreiterung der Verteilung einhergeht. Nach vollst¨andiger Relaxati- on (∆E(t = ∞)) entspricht das Emissionsspektrum schließlich dem station¨aren Spektrum. Es kann lediglich eine weitere Abnahme der Fluoreszenzintensit¨at auf- grund der endlichen Lebensdauer des angeregten Zustandes beobachtet werden.

In stark gehinderten Systemen, wie sie Gegenstand der vorliegenden Arbeit sind, kann die Zeit zur vollst¨andigen Solvatation des untersuchten Systems jedoch auch l¨anger als die Fluoreszenzlebensdauer des angeregten Zustandes sein.

Die Verschiebung der Emissionsspektren im Laufe der Solvatation zu geringeren Energien, wie in Abbildung 2.2 rechts dargestellt, wird als dynamischer Stokes- Shift bezeichnet und betr¨agt ∆E(t)−∆E(t =∞). Die Solvatationskorrelations- funktion S(t), auch Stokes-Shift Funktion genannt, entspricht dem dynamischen Stokes-Shift bezogen auf den gesamten, d. h. station¨aren Stokes-Shift. Sie be- schreibt die Dynamik der Solvatation im angeregten Zustand:

S(t) = ∆E(t)−∆E(t =∞)

∆E(t= 0)−∆E(t=∞), (2.1)

wobei ∆E(t) die Lage des Spektrums in einer zur Energie proportionalen Einheit, meist in cm⁻¹, bezeichnet. Als Lage des Spektrums eignet sich die Position des Emissionsmaximums. Bei Emissionsspektren, die w¨ahrend der Solvatation aller- dings eine starke ¨Anderung ihrer Bandenform zeigen, hat es sich als g¨unstiger erwiesen als Kriterium der spektralen Position die ersten Momente, d. h. deren Schwerpunkte, heranzuziehen.

Die Solvatationsdynamik von Wasser an der Lipidmembran/Wasser-Grenzschicht in unilamellaren Vesikeln wurde in dieser Arbeit ¨uber die Technik des dynami- schen Stokes-Shifts bestimmt. F¨ur die Langzeitdynamik wurde das zeitkorrelierte

Photonenz¨ahlen angewendet (siehe Kapitel4.2), w¨ahrend f¨ur die schnelleren Dy- namiken das Fluoreszenzkonversionsexperiment herangezogen wurde (siehe Ka- pitel 4.4). Die verwendeten Farbstoffsonden sollten f¨ur diese Techniken sowohl eine starke Fluoreszenz als auch einen m¨oglichst großen Stokes-Shift aufweisen.

Hier wurde der Farbstoff Laurdan verwendet, der sich zudem durch eine definier- te Lokalisierung an der Grenzschicht gegen¨uber anderen Farbstoffen auszeichnet (siehe Kapitel 3.5.1).

2.3 Photon-Echo-Spektroskopie

Ein ganz anderer Ansatz zur Untersuchung der Solvatationsdynamik ergibt sich durch das Studium der Gleichgewichtsfluktuationen, welche beispielsweise auch zur Verbreiterung des linearen Absorptionsspektrums f¨uhren. Im Grenzfall einer kleinen St¨orung der Ladungsdichteverteilung beim ¨Ubergang |ei → |gi sind dy- namischer Stokes-Shift und die Verbreiterung des linearen Absorptionsspektrums nicht unabh¨angig voneinander. Die lineare Antworttheorie geht davon aus, daß die Zeitskala, auf der die thermischen Fluktuationen im Gleichgewicht statt- finden, ebenso die Zeitskala definiert, mit der das Nichtgleichgewichtssystem im angeregten Zustand relaxiert. Das bedeutet, daß die Formen der System-Bad- Wechselwirkungspotentiale im Grund- und angeregtem Zustand identisch sind und sich lediglich in der Gleichgewichtskernlage der Solvatationskoordinate q un- terscheiden [27].

Die zur Verbreiterung f¨uhrenden Gleichgewichtsfluktuationenδωeg(t) der elektro- nischen Energiel¨ucke ω_eg(t), werden durch die System-Bad-Korrelationsfunktion M(t) beschrieben:

M(t) = hδω_eg(t)δω_eg(0)i

hδω_eg² i . (2.2)

Bei G¨ultigkeit der linearen Antworttheorie sind M(t) undS(t) proportional zuei- nander und erlauben damit einen grunds¨atzlich anderen Ansatz zum Studium der dynamischen Solvatation. Diese Proportionalit¨at wurde von Mukamel im Modell der Brown’schen Oszillatoren anschaulich gezeigt [18]. Bei genauer Kenntnis von M(t) k¨onnen prinzipiell alle linearen und nichtlinearen spektroskopischen Obser- vablen vorhergesagt werden.

Eine erste Absch¨atzung von M(t) kann durch das konventionelle, d. h. zeitinteg- rierte 3-Puls Photon-Echo Peakshift Experiment (3PEPS) erhalten werden. Es wurde gezeigt, daß der beobachtete Echo-Peakshift direkt mit dem Verh¨altnis zwischen homogener und inhomogener Linienverbreiterung im System in Bezie- hung gesetzt werden kann [23,28,29,30,31,32,33,34]. F¨ur sehr fr¨uhe Zeiten ist die direkte Beziehung zwischen beobachtetem Peakshift und Solvatationsdynamik al- lerdings nicht mehr gegeben. Hier m¨ussen weiterreichende Techniken, wie z. B. das zeitaufgel¨oste 3-Puls Photon-Echo Experiment, herangezogen werden [28,29,35].

2.3. PHOTON-ECHO-SPEKTROSKOPIE 13 Im folgenden wird zun¨achst eine kurze Einf¨uhrung in die Vierwellenmischtech- niken (4WM, Four-Wave-Mixing) gegeben, zu denen das Photon-Echo- Experiment z¨ahlt. Anschließend wird das zeitintegrierte 3-Puls Photon-Echo Peakshift Experiment (3PEPS) eingehend behandelt. Dabei folgt die Beschrei- bung weitestgehend der Beschreibung von de Boeij et al. [29,36]. Ebenso wird kurz auf das ebenfalls in der vorliegenden Arbeit angewendeteTransient-Grating- Experiment (TG) eingegangen.

2.3.1 Vier-Wellen-Mischprozesse

Die st¨orungstheoretische Beschreibung von Vier-Wellen-Mischprozessen (4WM) ist in der Literatur ausf¨uhrlich beschrieben [18,37]. Die Pulssequenz des stimu- lierten Photon-Echos ist in Abbildung 2.3 dargestellt. Der erste Puls~k1 erzeugt eine Koh¨arenz zwischen Grund- und angeregtem Zustand des verwendeten Chro- mophors. Der zweite Puls~k₂ beendet diese Koh¨arenzperiode t₁₂ und startet die sogenannte Populationsperiodet23(im Grund- oder angeregten Zustand), in wel- cher spektrale Diffusion stattfindet. Der letzte Puls~k₃ beendet auch diese Periode und startet eine zweite Koh¨arenzperiode. Daraufhin wird eine Polarisation dritter Ordnung, d. h. das Echo-Signal in die Raumrichtung entsprechend der Phasen- anpassung ~k₂ + ~k₃ − ~k₁ gem¨aß der Impulserhaltung abgestrahlt [38]. Die zur st¨orungstheoretischen Beschreibung des Photon-Echos notwendigen doppelseiti- gen Feynman-Diagramme sind in Abbildung2.4dargestellt. Eine umfassende Be- handlung der Theorie mit Hilfe von Liouville-Pfaden und Feynman-Diagrammen bietet Mukamel [18].

Abbildung 2.3:Pulssequenz f¨ur das zeitintegrierte 3-Puls Photon-Echo Peakshift Experiment mit relevanten Verz¨ogerungszeiten t₁₂ und t₂₃ zwischen den einge- strahlten FeldernE₁−E₃ mit den Wellenvektoren~k₁−~k₃.

E_S^* E_S^* E_S^* E_S^*

E₃ E₃

E₃ E₃

E₂ E₂

E₂

E₂

E₁^* E₁^*

E₁^*

R_I R_II R_III R_IV

E₁^*

Abbildung 2.4: Feynman-Diagramme f¨ur die st¨orungstheoretische Beschreibung der Polarisation dritter Ordnung P⁽³⁾ in Richtung~k₃ + ~k₂ − ~k₁ in einem Zwei- niveausystem mit Grundzustand|giund angeregtem Zustand|ei. Die Diagramme II und III beschreiben das reale Echo, w¨ahrend I und IV das sogenannte virtuelle Echo beschreiben.

In einem Zweiniveausystem gilt in RWA-N¨aherung (RWA, Rotating-Wave Ap- proximation) f¨ur die in die Richtung~k₃+~k₂−~k₁ abgestrahlte nichtlineare Polari- sation dritter Ordnung:

P⁽³⁾(t,t12, t23)∝ (2.3)

i

~ 3

exp

− t₂₃ T₁

Z ∞ 0

dt₃ Z ∞

0

dt₂ Z ∞

0

dt₁

R_II(t₃, t₂, t₁) +R_III(t₃, t₂, t₁)

×E₃(t−t₃)E₂(t+t₂₃−t₃ −t₂) E₁^∗(t+t₁₂+t₂₃−t₃−t₂−t₁) exp

−i(ω_eg−ω)(t₃−t₁) + R_I(t₃, t₂, t₁) +R_IV(t₃, t₂, t₁)

×E₃(t−t₃)E₂(t+t₂₃−t₃−t₂−t₁) E₁^∗(t+t₁₂+t₂₃−t₃−t₂) exp

−i(ω_eg−ω)(t₃+t₁)

+ i

~ 3

exp

− t₂₃ T₁

Z ∞ 0

dt₃ Z ∞

0

dt₂ Z ∞

0

dt₁

R_II(t₃, t₂, t₁) +R_III(t₃, t₂, t₁)

×E₃(t+t₂₃−t₃−t₂)E₂(t−t₃) E₁^∗(t+t₁₂+t₂₃−t₃−t₂−t₁) exp

−i(ω_eg−ω)(t₃−t₁) + R_I(t₃, t₂, t₁) +R_IV(t₃, t₂, t₁)

×E₃(t+t₂₃−t₃ −t₂−t₁)E₂(t−t₃) E₁^∗(t+t₁₂+t₂₃−t₃−t₂) exp

−i(ω_eg−ω)(t₃+t₁)

.

2.3. PHOTON-ECHO-SPEKTROSKOPIE 15 Darin entsprichtω_eg der Frequenz des 0–0- ¨Ubergangs der elektronischen Energie- l¨ucke, welche aus dem ersten Moment des linearen Absorptionsspektrums be- stimmt werden kann.ωbeschreibt die Frequenz der eingestrahlten FelderE₁−E₃ mit den Wellenvektoren ~k₁ −~k₃ und t die Zeit nach Einstrahlung des dritten Pulses. T₁ bezeichnet die Relaxationszeit der erzeugten Population. Die nicht- linearen Antwortfunktionen dritter OrdnungR_I−R_IV werden durch sogenannte Kumulanten-Entwicklung erhalten:

R_I(t₃, t₂, t₁) = exp

−g^∗(t₃)−g(t₁)−g^∗(t₂)+ (2.4a) g^∗(t₂+t₃) +g(t₁+t₂)−g(t₁+t₂+t₃)

,

R_II(t₃, t₂, t₁) = exp

−g^∗(t₃)−g^∗(t₁) +g(t₂)− (2.4b) g(t₂+t₃)−g^∗(t₁+t₂) +g^∗(t₁+t₂+t₃)

,

R_III(t₃, t₂, t₁) = exp

−g(t₃)−g^∗(t₁) +g^∗(t₂)− (2.4c) g^∗(t₂+t₃)−g^∗(t₁+t₂) +g^∗(t₁+t₂+t₃)

,

R_IV(t₃, t₂, t₁) = exp

−g(t₃)−g(t₁)−g(t₂)+ (2.4d) g(t₂+t₃) +g(t₁ +t₂)−g(t₁+t₂+t₃)

.

Dabei beschreiben die Antwortfunktionen R_II und R_III das konventionelle Photon-Echo in einem inhomogen verbreiterten System [39]. Die beiden ande- ren Antwortfunktionen R_I und R_IV beschreiben das sogenannte virtuelle Echo, welches unabh¨angig von den zugrundeliegenden Verbreiterungsmechanismen stets beit = 0 maximal ist [40].

In der Beschreibung der Vierwellen-Mischprozesse spielt die sogenannte Linien- verbreiterungsfunktion g(t) eine zentrale Rolle und ist mit den Hilfskorrelations- funktionenM⁰(t) und M⁰⁰(t) wie folgt verkn¨upft [18]:

g(t) = ∆² Z t

0

dτ₁ Z τ1

0

dτ₂M⁰(τ₂)−iλ Z t

0

dτ[1−M⁰⁰(τ)]. (2.5)

Die Hilfskorrelationsfunktionen M⁰(t) bzw. M⁰⁰(t) und die beiden statischen Kopplungsst¨arkeparameter ∆ bzw. λ lassen sich mit der spektralen Dichte C(ω) in Beziehung setzen:

M⁰(t) = 1

∆² Z ∞

0

dω C(ω) coth ~ω

2k_BT

cosωt, (2.6a)

M⁰⁰(t) = 1 λ

Z ∞ 0

dωC(ω)

ω cosωt, (2.6b)

∆² = Z ∞

0

dω C(ω) coth ~ω

2k_BT

, (2.6c)

λ= Z ∞

0

dωC(ω)

ω . (2.6d)

Darin istk_B die Boltzmannkonstante undT die Temperatur. Die Gleichungen2.6 zeigen, daß die spektrale Dichte C(ω) die zentrale Gr¨oße bei der Beschreibung des Vierwellenmischens im Formalismus der Kumulanten-Entwicklung ist. Bei Kenntnis von C(ω) k¨onnen alle anderen Gr¨oßen direkt berechnet werden. Die Solvatationskorrelationsfunktion S(t), wie sie beispielsweise im zeitabh¨angigen Stokes-Shift Experiment gemessen wird, steht in direkter Beziehung zu M⁰⁰(t), w¨ahrend das Photon-Echo-Experiment sensitiv auf M⁰(t) ist.

Die HilfskorrelationsfunktionenM⁰(t) undM⁰⁰(t) sind allerdings nicht unabh¨angig voneinander, sondern stehen mit dem Real- und Imagin¨arteil der Korrelations- funktion M(t) = Re[M(t)] +iIm[M(t)] in direkter Beziehung:

M⁰(t) = 1

∆² Re[M(t)] bzw. (2.7a)

M⁰⁰(t) = 1 + 1 λ

Z t 0

dτIm[M(t)]. (2.7b)

Weil der Real- und Imagin¨arteil von M(t) ¨uber das Fluktuations-Dissipations- Theorem miteinander verkn¨upft sind, lassen sich die beiden Hilfskorrelations- funktionen M⁰(t) und M⁰⁰(t) mit Hilfe einer Cosinus-Transformation gefolgt von einer inversen Cosinus-Transformation ineinander ¨uberf¨uhren [18]:

M⁰(t) = λ π∆²

Z ∞ 0

dωcos(ωt)ωcoth ~ω

2k_BT

Z ∞ 0

dτcos(ωτ)M⁰⁰(τ). (2.8) F¨ur die eingef¨uhrten Hilfskorrelationsfunktionen gilt dar¨uberhinaus M⁰(0) = M⁰⁰(0) = 1 und ˙M⁰(0) = ˙M⁰⁰(0) = 0.

Die eingef¨uhrten Kopplungsparameter ∆ und λ lassen sich weiterhin mit phy- sikalischen Eigenschaften des Systems verkn¨upfen. Dazu werden Ausdr¨ucke f¨ur

2.3. PHOTON-ECHO-SPEKTROSKOPIE 17 die Linienform von Absorption und Emission aus der Fouriertransformierten der Linienformfunktiong(t) erhalten:

σ_Abs(ω)∝Re Z ∞

0

dtexp

i(ω−ω_eg)t−g(t)

bzw. (2.9a)

σ_Emi(ω)∝Re Z ∞

0

dtexp

i(ω−ω_eg+ 2λ)t−g^∗(t)

. (2.9b)

Daraus folgt, daß das mit dem Realteil der Linienformfunktion verkn¨upfte ∆ die Breite von Absorptions- und Emissionsspektren repr¨asentiert, wohingegen 2λ den Stokes-Shift darstellt und mit der Solvatationsreorganisationsenergie in Verbindung gebracht wird.

2.3.2 3-Puls Photon-Echo Peakshift

Im zeitintegrierten 3-Puls Photon-Echo Peakshift Experiment (3PEPS) wird das Maximum des stimulierten Photon-Echos (SPE) f¨ur eine feste Verz¨ogerung t₂₃ zwischen zweiten und drittem Anregungspuls in Abh¨angigkeit vont₁₂ gemessen:

I_SPE(t₂₃, t₁₂) = Z ∞

0

|P⁽³⁾(t, t₂₃, t₁₂)|²dt. (2.10) Der Peakshift wird dabei bez¨uglich einer Nullpunktsreferenz bestimmt, f¨ur die t12 = 0 gilt. Der Peakshift in Abh¨angigkeit von t23 wird dann als Peakshift- funktion S(t₂₃) bezeichnet.

Es wurde von de Boeij et al. gezeigt, daß die Peakshiftfunktion S(t₂₃) in engem Zusammenhang zur System-Bad-Korrelationsfunktion M(t) steht [30]. Fl¨ussig- keiten lassen sich oftmals mit einer Korrelationsfunktion M⁰(t) beschreiben, die sich in einen schnellen und einen langsamen Anteil aufteilen l¨aßt:

M⁰(t) = (1−a)M_Schnell⁰ (t) +aM_Langsam⁰ (t) mit 0≤a≤1. (2.11) Der schnelle Anteil vonM⁰(t) resultiert aus einer Kombination von Wellenpaket- dynamik und inertialer Solvatation. Damit die Peakshift-Funktion die Korrelati- onsfunktion beschreibt muß vorausgesetzt sein, daß der schnelle Anteil in der Zeit t23 auf Null abf¨allt, d. h. M_Schnell⁰ (t23) = 0. Gleichzeitig muß der langsame Anteil von M⁰(t) auf den Zeitskalen von t und t₁₂ station¨ar erscheinen. Dann l¨aßt sich folgender Ausdruck ableiten:

I_SPE(t₂₃, t₁₂)∝exp

−2t₂₃ T₁

exph

−∆²t₁₂²

1−a²M_Langsam^{0 2}i

× (2.12) √

π

2 + erf

∆aM_Langsam⁰ (t₂₃)t₁₂

.

Darin bezeichnet erf(x) die Fehlerfunktion. Um die Position des Echo-Maximums zu erhalten, wird diese Gleichung nach t₁₂ abgeleitet und gleich Null gesetzt. Es ergibt sich:

a M_Langsam⁰ (t₂₃) exph

−∆²a²M_Langsam^{0 2}(t₂₃)S(t₂₃)²i

−∆S(t₂₃) × (2.13) h

1−a²M_Langsam^{0 2}(t₂₃)i√

π+ 2 erfh

∆a M_Langsam⁰ (t₂₃)S(t₂₃)i

= 0.

Darin bezeichnet die Peakshiftfunktion S(t₂₃) die Position des Echo-Maximums in Abh¨angigkeit von t₂₃. Unter der Annahme, daß der schnelle Anteil der Korre- lationsfunktion dominiert, ergibt sich unter ausschließlicher Ber¨ucksichtigung der linearen Termen von a:

a M_Langsam⁰ (t₂₃) = ∆√

π S(t₂₃)

1 + 2 ∆²S²(t23). (2.14) Diese Gleichung belegt, daß eine direkte Beziehung zwischen dem langsamen Anteil der System-Bad-Korrelationsfunktion M_Langsam⁰ (t) und der Peakshift- funktion S(t₂₃) existiert. Im Hochtemperaturlimit und unter Voraussetzung, daß

∆²S²(t₂₃) 1 gilt, folgt weiterhin:

M_Langsam(t₂₃) =M_Langsam⁰ (t₂₃) = M_Langsam⁰⁰ (t₂₃) = ∆√ π

a S(t₂₃). (2.15) Es zeigt sich, daß im Hochtemperaturlimit eine direkte Proportionalit¨at zwischen der Peakshiftfunktion und dem langsamen Teil der System-Bad- Korrelationsfunktion besteht. Dabei ist zu beachten, daß die Peakshiftfunktion die Korrelationsfunktion unabh¨angig von der Populationsrelaxationszeit T1 be- schreibt.

Zu fr¨uhen Zeiten existiert jedoch eine Diskrepanz zwischen Peakshiftfunktion und Korrelationsfunktion. Dies l¨aßt sich instruktiv durch die anf¨angliche Steigung des Echo-Peakshifts bei t₂₃ = 0 zeigen. Sie erweist sich stets als ungleich Null, wie von de Boeij et al. gezeigt wurde [29]. Da es sich beim schnellen Teil der Korrelationsfunktion jedoch um inertiale Bewegungen handelt, muß die Steigung der Korrelationsfunktion dort Null sein. Daraus folgt unmittelbar, daß die Peak- shiftfunktion nicht die Kurzzeitdynamik der Korrelationsfunktion wiederzugeben vermag. Der genaue Punkt, an dem S(t₂₃) eine gute Beschreibung von M(t) liefert, l¨aßt sich allerdings nur schwer feststellen. Um eine exakte Beschreibung von M(t) zu allen Zeiten zu erhalten, muß beispielsweise auf das zeitaufgel¨oste Photon-Echo Experiment zur¨uckgegriffen werden [28,29,35].

Abschließend l¨aßt sich festhalten, daß das zeitintegrierte Photon-Echo Peak- shift Experiment mit Ausnahme ultraschneller Zeitkomponenten in der Lage ist, die System-Bad-KorrelationsfunktionM(t) wiederzugeben. Diese Beziehung und

2.3. PHOTON-ECHO-SPEKTROSKOPIE 19 die einfache experimentelle Umsetzung macht die Photon-Echo Spektroskopie zu einem n¨utzlichen Werkzeug zur Bestimmung der Solvatationsdynamik in L¨o- sung. Sie stellt eine leistungsf¨ahige Alternative zur Bestimmung der Solvatations- dynamik mit Hilfe des zeitabh¨angigen Fluoreszenz Stokes-Shifts dar und wird in der vorliegenden Arbeit zur Bestimmung der Solvatation in inversen Mizellen verwendet (siehe Kapitel6). Bei der Suche nach einer geeigneten Farbstoffsonde erweist es sich hier als vorteilhaft, daß der gesuchte Chromophor keinen großen Stokes-Shift aufzuweisen braucht. Daher wurde der Farbstoff HIDCI verwendet, welcher sich durch einen extrem großen Extinktionskoeffizienten auszeichnet (sie- he Kapitel3.5.2).

2.3.3 Transient-Grating -Spektroskopie

Die Erzeugung optischer Koh¨arenzen im Femtosekundenbereich f¨uhrt oftmals zur Bildung von Wellenpaketen. Deren Dynamik gibt unter anderem die Schwingungs- struktur des angeregten Chromophors wieder. Solche Schwingungen ¨uberlagern beispielsweise das Signal des Photon-Echo Peakshifts und k¨onnen im Modell der Brown’schen Oszillatoren durch schwach ged¨ampfte Moden wiedergegeben wer- den. W¨ahrend die Oszillationen auf der Peakshift-Funktion nur schwer interpre- tierbar sind, stellt die Transient-Grating-Spektroskopie (TG) eine Methode dar, um die Wellenpaketdynamik eingehend zu studieren. Einen guten ¨Uberblick der M¨oglichkeiten dieser Technik geben Jooet al. [41] und Brown et al.[42].

Das Transient-Grating-Experiment unterscheidet sich vom 3-Puls Photon-Echo Experiment lediglich darin, daß die beiden ersten FelderE₁undE₂stets zeitgleich in die Probe eingestrahlt werden, d. h.t₁₂ = 0. In einem einfachen physikalischen Bild erzeugen die beiden Felder durch Interferenz ein transientes Gitter in der zu untersuchenden Probe, welches durch Relaxationsprozesse nach Einstrahlung wie- der zerf¨allt. Bei Einstrahlung eines dritten FeldesE₃ nach einer Verz¨ogerungszeit t₂₃ kommt es zur Beugung an diesem Gitter in die Raumrichtung ~k₂+~k₃ −~k₁. Ist die Bandbreite der Laserpulse gr¨oßer als der Energieabstand benachbarter Schwingungszust¨ande bzw. die Pulsdauer k¨urzer als eine Schwingungsperiode, so wird ein koh¨arentes Wellenpaket erzeugt. Die Dynamik des Wellenpakets f¨uhrt zu einer Modulation des gebeugten Feldes, was sich durch ausgepr¨agte Oszillationen auf demTransient-Grating-Signal bemerkbar macht.

Die Observable des TG-Experimentes l¨aßt sich wiederum durch das zeitintegrierte Betragsquadrat der Polarisation dritter Ordnung ausdr¨ucken:

I_TG(t₂₃) = Z ∞

0

|P⁽³⁾(t₁₂= 0, t₂₃, t)|²dt. (2.16)

Nach Brown et al.l¨aßt sich das TG-Signal in folgender Form darstellen [42]:

ITG(t23) =

Aexp

−t²₂₃ Γ²

+

3n−5 oder 3n−6

X

i=1

Bicos (ωit23+φi) +CRRotation

. (2.17) Darin wird dem sogenannten Koh¨arenz-Artefakt, einem Peak nahe t₂₃= 0, durch eine Gaußfunktion der Breite Γ und der Amplitude A Rechnung getragen. Die weiteren Terme beschreiben Signalbeitr¨age, die aus Schwingungen und Rotatio- nen des untersuchten Molek¨uls resultieren. B_i beschreibt die Amplitude der be- trachteten i-ten Schwingung der Frequenzen ωi und der Phase φi. Die Anzahl m¨oglicher Schwingungen in einem Molek¨ul mitn Atomen ist dabei 3n−5 f¨ur li- neare bzw. 3n−6 f¨ur gewinkelte Molek¨ule. Rotationen der Amplitude C werden mit dem verallgemeinerten Term RRotation ber¨ucksichtigt.

In der vorliegenden Arbeit wurde die Schwingungsstruktur des verwendeten Farb- stoffes HIDCI in reinem Wasser und in inversen Mizellen bestimmt (siehe Kapi- tel 6.4).

Kapitel 3

Biologische Modellsysteme

Eine Vielzahl biologischer Molek¨ule, wie z. B. Proteine, Steroide und insbesondere Phospholipide, besitzen amphiphilen Charakter. In Wasser bilden solche Molek¨ule spontan typische Molek¨ulanh¨aufungen, sogenannte Aggregate, aus. Hydrophobe und hydrophile Wechselwirkungen zwischen den Molek¨ulen liefern die thermo- dynamische Triebkraft zur Bildung und Aufrechterhaltung der Aggregatstruktu- ren durch Minimierung der Energie des Gesamtsystems. Aufgrund ihrer F¨ahigkeit komplexe Strukturen in Wasser auszubilden, werden sie als selbstorganisierende Systeme bezeichnet [9,43].

Abbildung3.1 zeigt schematisch drei typische Aggregatstrukturen. Mizellen stel- len deren einfachste Vertreter dar und bilden sich oberhalb einer sogenannten kri- tischen Mizellenkonzentration in Wasser spontan aus. Bekannt ist die Bildung von Mizellen aus Seifenmolek¨ulen und anderen Detergentien, aber auch in der Natur werden aus Lipiden bestehende Mizellen angetroffen. Die bekanntesten Vertreter von Molek¨ulaggregaten in der Natur sind jedoch die aus Lipid-Doppelschichten bestehenden Membranen. Sie dienen zur Abgrenzung von Zellen und Zellorga- nellen und stellen dar¨uberhinaus eine Matrix f¨ur eine Vielzahl unterschiedlich- ster Proteine dar. Bei der Fusion von Membranen k¨onnen sich unter gewissen Voraussetzungen Strukturen ausbilden, die Wasser in einer Art inversen Mizelle einschließen [43]. Eine andere Art von Wassereinschluß ergibt sich, wenn sich eine ausgedehnte Lipid-Doppelschicht zu einer Hohlkugel schließt. Solche Strukturen werden als Liposome oder Vesikel bezeichnet. Die ersten lebenden Zellen ¨ahnelten vermutlich solchen Vesikeln, deren w¨aßriger Inhalt durch die hydrophobe H¨ulle von der Außenwelt getrennt war. Das Studium der aus amphiphilen Molek¨ulen bestehenden Aggregatstrukturen nimmt eine zentrale Stellung in der modernen Biophysik ein, was aus ihrer nicht zu untersch¨atzenden Relevanz in der Natur resultiert [9,43].

H₂O H₂O

H₂O H₂O

Abbildung 3.1: Verschiedene Aggregate amphiphiler Molek¨ule in Wasser. Links:

Mizelle; Mitte: Inverse Mizelle; Rechts: Vesikel.

Auch wenn die biologischen Funktionen der Molek¨ulaggregate untereinander durchaus verschieden sind, so haben sie dennoch die Gemeinsamkeit, daß sich ihre unmittelbare Wasserumgebung von der des reinen Wassers unterscheidet. In der vorliegenden Arbeit soll daher die Solvatationsdynamik von Wasser an ty- pischen Grenzschichten biologischer Modellsysteme studiert werden. Auch wenn die in der Natur vorkommenden Verh¨altnisse weitaus komplexer als die hier un- tersuchten sind, so sollten dennoch prinzipielle Erkenntnisse f¨ur die Ver¨anderung der Solvatationsdynamik an biologischen Grenzschichten und damit einhergehend des Wasserstoffbr¨uckennetzwerkes gewonnen werden k¨onnen.

In den folgenden Kapiteln sollen die in Abbildung 3.1 dargestellten Modellsyste- me bez¨uglich ihrer physikalischen Eigenschaften charakterisiert werden. In die- sem Rahmen wird insbesondere auf Arbeiten zur Solvatationsdynamik in solchen Systemen eingegangen, wobei die wichtigsten Erkenntnisse kurz beschrieben wer- den. Um die gefundenen Dynamiken von Wasser in eingeschr¨ankten Systemen einordnen zu k¨onnen, werden zun¨achst Ergebnisse an reinem Wasser vorgestellt.

3.1 Wasser

Die der Solvatation zugrundeliegenden Dynamiken wurden in den letzten Jahr- zehnten in einer Vielzahl von Fl¨ussigkeiten eingehend untersucht [44]. Wasser stellt dabei aufgrund seiner biologischen Relevanz und seiner einzigartigen Eigen- schaften die interessanteste aller Fl¨ussigkeiten dar. Daher ist die Untersuchung der dynamischen und strukturellen Eigenschaften von Wasser eines der lebendig- sten Forschungsgebiete der physikalischen Chemie der letzten Jahrzehnte, sowohl in experimenteller [12,24,38,45,46,47,48,49,50,51,52,53,54,55,56,57,58,59,60]

als auch in theoretischer Hinsicht [58,61,62,63,64,65,66,67,68,69,70,71,72,

3.1. WASSER 23 73,74,75,76,77]. Hervorzuheben sind Experimente in der Zeitdom¨ane, wie die Messung des optischen Kerr-Effektes (OKE) [45,46,47,48], des zeitabh¨angigen Stokes-Shifts (TDFSS) [24,49] und des Photon-Echo Peakshifts (3PEPS) [38,50].

Desweiteren wurde die THz-Spektroskopie zur Untersuchung der Wasserdynamik herangezogen [51,52]. Experimente in der Frequenzdom¨ane umfassen vorrangig die Raman- [53,54,55] und die IR-Spektroskopie [56,57,58,59,60]. Die Bestim- mung der Solvatationsdynamik ¨uber Fluoreszenzkonversionsexperimente [24,49]

und Photon-Echo-Techniken [38,50] steht dabei im Hinblick auf die in dieser Arbeit pr¨asentierten Techniken im Mittelpunkt des Interesses.

Da Wasser die schnellste aller bisher in Fl¨ussigkeiten beobachteten Dynamiken aufweist, dauerte es bis zur Etablierung ultraschneller Lasertechniken bis Barbara und Mitarbeiter 1988 zum ersten Mal die ultraschnelle Solvatation in Was- ser beobachten konnten [49]. Es handelte sich dabei um ein Fluoreszenzkon- versionsexperiment an dem Farbstoff 7-Dimethylamino-coumarin-4-acetat. Sie fanden ein biexponentielles Abklingen der Solvatationskorrelationsfunktion mit Zeitkonstanten von 0.16 ps (33 %) und 1.2 ps (67 %). Die Daten wurden mit dielektrischen Kontinuumsmodellen (DCM) [58, 66], einem Mean-Spherical- Approximation-Modell (MSA) [67,68] und molekulardynamischen Simulationen (MD) [69,70,71,72] verglichen. Auch wenn keine quantitative ¨Ubereinstimmung mit den experimentellen Daten gefunden wurde, so konnte zumindest das biexpo- nentielle Abklingverhalten und die Gr¨oßenordnung der gefundenen Zeitkonstan- ten wiedergegeben werden.

In der Folgezeit wurden die Experimente mit anderen Farbstoffsonden wieder- holt. So fanden Fleming und Mitarbeiter mit Coumarin 343, einer Variante von 7-Dimethylamino-coumarin-4-acetat, die eventuell auftretendeCharge-Transfer- Zust¨ande unterbindet, einen gaußf¨ormigen Inertialteil mit einer Zeitkonstan- ten um 50 fs, sowie ein biexponentielles Abklingverhalten mit Zeitkonstanten von 126 fs (20 %) und 880 fs (35 %) [24]. Der Inertialteil wurde durch einen Vergleich mit molekulardynamischen Simulationen Librationsmoden einzelner Wassermolek¨ule zugeschrieben [71,78].

Eine Vielzahl an Experimenten und Simulationen konnten den beobachteten Iner- tialteil und die ermittelten Zeitkonstanten prinzipiell best¨atigen. Theoretische Arbeiten sagten dabei in der Regel jedoch eine noch schnellere Dynamik voraus.

So ist nach Maroncelli und Fleming [71] bzw. Bader und Chandler [73] ein ultra- schneller Anteil um 25 fs zu erwarten, der zudem eine Amplitude zwischen 70 % und 90 % aufweisen sollte. Auch die Arbeiten von Song und Chandler [74] sagen eine schnellere Solvatation voraus, als mit Hilfe der Methoden der Fluoreszenz- aufkonvertierung beobachtet werden konnte.

Daher wurde in j¨ungster Vergangenheit die Solvatationsdynamik von Wasser im 3-Puls Photon-Echo Peakshift Experiment untersucht. Fleming und Mitarbeiter beobachteten f¨ur den Farbstoff Eosin Y einen gaußf¨ormigen Inertialteil mit einer

Zeitkonstanten von 17 fs (73 %) und ein biexponentielles Abklingen mit 400 fs (15 %) und 2.7 ps (12 %) [38]. Damit wurde wie vorhergesagt eine Zeitkonstan- te unterhalb von 25 fs mit einer sehr großen Amplitude gefunden. Um jedoch die Peakshift-Funktion im Modell der Brown’schen Oszillatoren wiedergeben zu k¨onnen, mußte eine zus¨atzliche ¨uberged¨ampfte Mode mit einer Korrelationszeit von 8 ps k¨unstlich hinzugef¨ugt werden. Obwohl diese Diskrepanz noch nicht voll- st¨andig verstanden ist, kann sie vermutlich auf die doppelt negative Ladung des Eosin Y zur¨uckgef¨uhrt werden, welche die wassereigene Dynamik extrem stark beeinflußt [50].

Von V¨ohringer und Mitarbeitern wurde die Solvatationsdynamik des Farbstoffes HIDCI in Wasser mit der gleichen Technik untersucht [50]. Bis ca. 1 ps ergibt sich eine grobe ¨Ubereinstimmung mit den Ergebnissen von Fleming und Mit- arbeitern. Auf l¨angeren Zeitskalen sind allerdings erhebliche Abweichungen zu beobachten. Die Zeitkonstanten wurden zu 17 fs (60 %), 1 ps (19 %,) 7.5 ps (5 %) und 180 ps (16 %) bestimmt. In dieser Arbeit wurde keine zus¨atzliche Mode ben¨o- tigt, um die Daten im Modell der Brown’schen Oszillatoren wiedergeben zu k¨on- nen [79]. Durch einen Vergleich einer Vielzahl verschiedenster Techniken konnten V¨ohringer und Mitarbeiter die in Wasser beobachteten Zeitkonstanten verschiede- nen Relaxationsfreiheitsgraden zuordnen [45]. Die beobachtete 1 ps Komponente wurde danach gehinderten Translationsmoden des Wassers zugeordnet, w¨ahrend die Zeitkonstante von 7.5 ps der Rotationsdiffusion individueller Wassermolek¨ule zugeschrieben werden konnte. Die Photon-Echo Peakshift Messungen wurden in der vorliegenden Arbeit mit der gleichen Farbstoffsonde wiederholt. Im Rahmen der Meßgenauigkeit wurden dabei die gleichen Zeitkonstanten gefunden. Kapi- tel 6.2 diskutiert die erhaltenen Zeitkonstanten im Detail.

Zusammenfassend l¨aßt sich sagen, daß die Solvatation in Wasser eine Vielzahl an Zeitskalen aufweist, die von kleiner 50 fs bis ca. 10 ps reichen. Zudem sind langsamere Zeitskalen zu beobachten, welche jedoch in Wasser weit weniger zur Solvatation beitragen als die ultraschnellen Komponenten. Vermutlich lassen sie sich auf die Dynamik des verwendeten Chromophors und/oder der kollektiven Rotationsdiffusion des Wassers zur¨uckf¨uhren.

Die Solvatation an biologischen Grenzschichten unterscheidet sich deutlich von der des freien Wassers und weist deutlich langsamere Zeitkomponenten auf, wie beispielsweise von Fleming und Mitarbeitern bei der Solvatation von Couma- rin 480 und Coumarin 460 inγ-Cyclodextrinen gezeigt wurde [80]. Die Solvatation an ¨ahnlichen Grenzschichten wird im folgenden an ausgesuchten Modellsystemen beschrieben. Einen guten ¨Uberblick zur Solvatation in biologischen Umgebungen geben eine Vielzahl an Ver¨offentlichungen [81,82,83,84], an die sich die folgenden Ausf¨uhrungen orientieren.